Основные элементы и узлы линий передачи. Основные свойства ферритов на СВЧ

Распространение электромагнитных волн в гиротропных средах и свойства ферритов в диапазоне СВЧ обычно подробно изучаются в курсах теории электромагнитного поля. В этом параграфе для напоминания приводятся основные сведения из указанной области, необходимые при изучении узлов линий передачи, включающих различные ферритовые элементы.

1. Ферриты представляют собой химические соединения, получаемые из магнетита (закись-окись железа FeO * Fe₂О₃) путем замещения двухвалентного железа в нем некоторыми другими металлами. Изготовляются ферриты из порошкообразных смесей магнетита и окислов соответствующих металлов.

Феррит является полупроводником с низкой проводимостью. Диэлектрическая проницаемость ферритов e _r на СВЧ колеблется в пределах 5- 15, а магнитная при отсутствии подмагничивания близка к единице. В отсутствие внешнего постоянного магнитного поля ферриты при всех частотах воздействующего на них электромагнитного поля являются изотропными материалами с взаимными свойствами.

2. Ферриты в постоянном магнитном поле за счет прецессии электронов под воздействием электромагнитного поля СВЧ изменяют свои параметры при изменении направления вращения волн круговой поляризации и при изменении направления распространения электромагнитных волн по отношению к направлению приложенного постоянного магнитного поля. Благодаря этим свойствам фидерные элементы и узлы с ферритами изменяют свои характеристики при изменении направления распространения волны, т. е. не подчиняются принципу взаимности. Невзаимные эффекты наблюдаются в феррите как при продольном подмагничивающем поле (направление поля совпадает с направлением распространения электромагнитных волн), так и при поперечном подмагничивающем поле.

3. Эффект Фарадея заключается в повороте плоскости поляризации электромагнитных волн при их распространении в феррите вдоль силовых линий постоянного магнитного поля.

Пусть электромагнитное поле имеет в некоторой точке A (рис. 18.2,а) вертикальную поляризацию и распространяется (вектор П) вдоль силовых линий постоянного магнитного поля. После прохождения пути длиной l это же поле в точке Б будет иметь электрический вектор, повернутый на угол по часовой стрелке. Если, не изменяя магнитного поля Н_o, направить электромагнитные волны от точки Б к точке А (рис. 18,2,б), то электрический вектор повернется на тот же угол , но по ходу волны против часовой стрелки. Нетрудно видеть, что в пространстве электрический вектор поворачивается в одну и ту же сторону. В этом и заключается одно из проявлений необратимости.

Эффект Фарадея объясняется тем, что в гиротропных средах эффективные магнитные проницаемости для волн круговой поляризации имеют различные значения при правом вращении (m _г+) и левом вращении (m _г-) и по-разному зависят от приложенного магнитного поля. Это поясняется рис. 18.2,в, на котором приведены графики значений m _r для сравнительно слабых постоянных магнитных полей, которые и используются в устройствах, основанных на эффекте Фарадея.

Рис 18.2. К пояснению эффекта Фарадея.

Поворот плоскости поляризации линейно-поляризованного поля можно объяснить на основе представления поля линейной поляризации Е как суммы двух полей круговой поляризации правого Е₊ и левого вращения Е- (рис. 18.2,г).

Скорости распространения и длины волн полей разного направления вращения будут разными.

;

. (18.6)

Рассмотрим теперь картину сложения полей в один и тот же момент времени в точках А и Б.

Предположим, что направление распространения совпадает с вектором Н_о (Н_о>0 на рис. 18,2,в). Векторы Е₊ и Е- в точке Б (рис. 18,2,д) будут отставать по фазе от соответствующих векторов в точке А (рис. ,18.2,г) за счет разности хода на угол

.

Так как при Н_о>0 m _r+<m _r- , то вектор Е₊ отстанет на меньший угол, чем вектор Е- . При этом результирующий вектор повернется вправо по ходу волны на угол =0,5(j - - j ₊).

Пусть теперь картина рис. 18.2,г соответствует точке Б и волна распространяется навстречу полю Н_о, что соответствует отрицательным значениям Н_о на рис. 18.2,в. Так как при этом m _{r+>m r-}, то в точке А (рис. 18.2,е) вектор Е₊ отстанет на больший угол, чем вектор Е- и результирующий вектор повернется влево на угол =0,5(j ₊-j _- ). Нужно иметь в виду, что на рис. 18.2,е волна идет на читателя, поэтому вращение векторов на чертеже по часовой стрелке соответствует левому вращению. При слабых магнитных полях угол D пропорционален Н_о и l . С увеличением Н_о наступает эффект насыщения, и угол D зависит в основном от длины пройденного волной пути.

4. Ферромагнитный резонанс возникает в ферритах как с продольными, так и с поперечными подмагничивающими полями. При продольном подмагничивании резонанс наблюдается в том случае, когда частота волн круговой поляризации правого вращения приближается к частоте прецессии электронов (к частоте гиромагнитного резонанса) f₀=2,84Н_0.

Поперечное подмагничивание дает большую резонансную частоту f^ , чем продольное (при одинаковых Н_о). На заданной рабочей частоте поперечный резонанс возникает при меньших напряженностях поля Соотношения между резонансными частотами и соответствующими значениями подмагничивающего постоянного поля имеют вид

; , (18.7)

где М_{0 -} намагниченность феррита; f выражена в мегагерцах, а Н_{0 -} в эрстедах.

Относительная магнитная проницаемость ферритов является комплексной величиной и может быть записана в виде

m _г+=m '_r- +im "_г+; m _r- =m '_r- +im "_r- .

Членами с двумя штрихами определяются потери в феррите, причем m "_r- <<m "_r+.

Рис 18.3. Зависимость магнитной прони- Рис 18.4 К пояснению эффекта не-
цаемости феррита на СВЧ от постоянного обратимого фазового сдвига подмагничивающего поля

Примерный вид зависимости магнитной проницаемости от подмагничивающего поля показан на рис. 18.3 для некоторой фиксированной частоты распространяющихся колебаний.

Частоту ферромагнитного резонанса f₀ изменением приложенного поля Н₀ можно подобрать равной частоте колебаний поля. При этом волны правого вращения будут резко ослабляться, в то время как волны левого вращения пройдут без заметного затухания. Изменение направления распространения волн круговой поляризации при фиксированном Н₀ эквивалентно изменению направления вращения. Таким образом, при f=f₀ волны правого вращения, распространяющиеся вдоль Н₀, будут испытывать затухание, а распространяющиеся против Н_{0 -} не будут.

5. Необратимый фазовый сдвиг волн круговой поляризации наблюдается в продольно намагниченных ферритах, т.е. при распространении волн вдоль Н_о. Из рис 18.2,в следует, что для волн разного направления распространения (разного направления вращения) величины m '_r, а вместе с ними и фазовые скорости, будут различными (на рис 18.2,в m _{r=m 'r).}

Явление необратимого фазового сдвига имеет место также в тонких ферритовых пластинах при поперечном подмагничивании в прямоугольном волноводе с волной типа Н₁₀ (рис 18.4,а). Ферритовая пластинка располагается между серединой волновода и одной из стенок и подмагничивается слабым магнитным полем Н₀, перпендикулярным направлению распространения. Структура поля волны типа Н₁₀ в волноводе при небольшой толщине пластинки почти не нарушается.

Магнитное поле волны типа Н₁₀, как известно [1], имеет вращающуюся поляризацию во всех точках, за исключением средней плоскости волновода (х=а/2). В системе координат рис. 18.4 выражения для комплексных амплитуд магнитного поля имеют вид

,

,

где В - коэффициент, характеризующий амплитуду; g - постоянная распространения; верхние знаки соответствуют распространению в сторону положительных, а нижние - отрицательных z.

Отсюда видно, что составляющие магнитного поля отличаются по фазе на ±p /2, т.е. магнитное поле имеет вращающуюся поляризацию относительно оси, перпендикулярной широким стенкам волновода. Чисто круговая поляризация имеет место при таких значениях х, когда Н_х=Н_z, т.е. в точках плоскостей, отстоящих от узких стенок волновода на расстоянии

.

Результирующий вектор вращается в сторону отстающей по фазе компоненты. При распространении волн в сторону отрицательных z (рис. 18.4,6) в точках справа от середины волновода (х<а/2) отстающей по фазе является компонента H_z, и поле вращается против часовой стрелки, т.е. имеет левую поляризацию, если смотреть на волновод сверху вниз - в сторону отрицательных у. В точках слева от середины волновода поле имеет поляризацию правого вращения. При изменении направления распространения на обратное направление вращения также изменится на обратное во всех точках внутри волновода.

При распространении волны в сторону отрицательных z (рис. 18.4,б) справа там, где расположена ферритовая пластинка, поле имеет поляризацию левого вращения. Так как вектор Н₀ направлен навстречу оси вращения поля, то фазовая скорость определяется некоторым эффективным значением m _r- . При распространении в сторону положительных z в области пластинки магнитное поле имеет поляризацию правого вращения и фазовая скорость определяется эффективной проницаемостью m _r+.

Так как m _r+ и m _r- имеют разные значения, то и фазовый сдвиг на единицу длины пластинки при прямом и обратном направлениях распространения будет разным, т.е. необратимым.

Для пластинок феррита ограниченной длины вводится понятие дифференциального (разностного) фазового сдвига, равного разности фазовых сдвигов при прохождении электромагнитных волн вдоль пластинки в прямом и обратном направлениях. При этом одному направлению распространения приписывается фазовый сдвиг, равный нулю, а другому - получающийся дифференциальный фазовый сдвиг (обычно отрицательный, соответствующий запаздыванию по фазе).

Рис. 18.5. Эффект "смещения" поля.

В отношении дифференциального фазового сдвига перенос пластинки от правой стенки к левой эквивалентен изменению направления распространения.

А. Л. Микаэлян показал , что для очень тонких ферритовых пластинок максимальное значение дифференциального фазового сдвига y получается при d» a/4. С увеличением толщины пластинки для получения максимума y пластинку нужно передвигать ближе к боковой стенке. При заданных подмагничивающем поле и характеристиках феррита можно найти такую толщину пластинки, которая обеспечивает максимум y при расположении пластинки у самой стенки. Это широко используется для упрощения конструкции устройств и улучшения теплоотвода от пластинки.

6. Эффект "смещения поля" наблюдается в волноводах со сравнительно толстыми ферритовыми пластинками при намагничивании сильным поперечным полем Н₀. Суть явления заключается в том, что при одном направлении распространения феррит имеет магнитную проницаемость, поля заметно превышающую единицу, и концентрирует вблизи себя электромагнитное поле, а при обратном направлении распространения магнитная проницаемость феррита близка к единице, и феррит мало влияет на структуру поля. Разница в магнитных проницаемостях объясняется соображениями, изложенными в предыдущем пункте. На рис 18.5,а показано распределение амплитуд электрического поля в поперечном сечении волновода для распространения в сторону положительных z, а на рис. 18.5,б - в сторону отрицательных z.

7. В заключение отметим, что в устройствах с ферритами различие в их свойствах наблюдается не только при изменении направления распространения, но и при изменении направления постоянного магнитного поля Н₀ на обратное. По своему действию эти изменения равнозначны. Благодаря этому и использованию коммутируемых соленоидов для создания подмагничивающего поля Н₀ оказывается возможным построить быстродействующие вентильные, коммутирующие, разветвительные, развязывающие, поляризационные и другие узлы.